Исследования и анализ фундаментальных определений оптических систем

Исследование и анализ фундаментальных определений оптических систем в предотвращении катастроф и прогнозно-ориентированном управлении микропроцессами.

$\psi ={\frac {E\cdot \,W}{U}}$,

$\psi$ – энергия будущего, $E$ – энергия прошлого, $W$ – пространство распределения энергии текущего времени, $U$ – пространство распределения энергии прошлого

$E=E_{\text{н}}\cdot F$,

$E_{\text{н}}$ – энергия настоящего

$W={\frac {\psi \cdot \,W1(W)}{E_{\text{н}}}}$,

$T=Y\cdot S$,

$ZOX$

$dZ=2{\Bigg (}{\frac {d\tau _{p}}{h^{3}}}{\Bigg )}$,

$d\tau _{p}=dp_{x}\cdot dp_{y}\cdot dp_{z}$,

$h^{3}$ – постоянная Планка в кубе.

$N(E)$

$E=E_{\text{отр}}+E_{\text{погл}}+E_{\text{проп}}$

$E_{\text{отр}}$ – энергия, которая зеркально и диффузно отражается облучаемой поверхностью

$E_{\text{погл}}$ – энергия,

$E_{\text{проп}}$ – энергия,

${\frac {\partial \mathrm {T} }{\partial \tau }}=a\cdot {{\partial }^{2}\mathrm {T} \over \partial {x}^{2}}$

$0\leq x\leq l$

$0\leq \tau <\infty$

$a\cdot {\frac {k}{C\cdot \rho }}$

$T{\Bigr |}_{\tau =0}=T_{0}$

$K{\frac {\partial T}{\partial {x}}}{\Bigr |}_{x=0}=\varepsilon b\left(T_{\text{п}}^{4}-T_{\text{с}}^{4}\right)+\alpha \left(t_{\text{п}}-t_{\text{с}}\right)-\rho \cdot A_{\lambda }(T)$

$\alpha ={\frac {Nu\cdot \lambda }{l_{1}}}$

$Nu$ – число Нуссельта; $\lambda$ – коэффициент теплопроводности охлаждающей среды; ${l_{1}}$– характерный размер единичной площади; $t_{\text{п}}$– температура поверхности тела; $t_{\text{с}}$– температура охлаждающей среды.

$Nu=0,57\cdot R_{l}^{\text{0,5}}$ – при ламинарном режиме течения охлаждающей среды; $Nu=0,32\cdot R_{l}^{\text{0,8}}$ – при турбулентном режиме течения охлаждающей среды;

$R_{l}={\frac {\nu \cdot l_{1}}{\nu }}$ – число Рейнольдса (при $R_{l}<5\cdot 10^{5}$режим течения охлаждающей среды будет ламинарным),

где $\nu$ – кинематическая вязкость охлаждающей среды; $\rho$ – плотность потока лазерного излучения.

Граничное условие на тыльной поверхности:

$K{\frac {\partial T}{\partial {x}}}{\Bigr |}_{x=1}=-\varepsilon b\left(T_{\text{п}}^{4}-T_{\text{с}}^{4}\right)+\alpha \left(t_{\text{п}}-t_{\text{с}}\right)$

Граничное условие при наличии теплоизоляции на тыльной поверхности:

$K{\frac {\partial T}{\partial {x}}}{\Bigr |}_{x=1}=0$

$0\leq x\leq l$,

$0\leq \tau \leq \tau _{0}$,

где $\tau _{0}$ – время воздействия лазерного излучения на материал, введём сетку:

$x_{i}=i\cdot h$; $i=0\div M$; $h={\frac {l}{M}}$;

$\tau _{j}=j\cdot \Delta \tau$; $j=0\div N$; $\Delta \tau ={\frac {\tau _{0}}{N}}$;

где $h$ – приращение пространственной координаты; $\Delta _{\tau }$ – приращение временного промежутка; $M$ – число узлов пространственной разбивки; $N$ – число узлов временной разбивки.

${\frac {T_{\text{i,j+1}}-T_{\text{i,j}}}{\Delta \tau }}=a{\frac {T_{\text{i+1,j}}-2T_{\text{i,j}}+T_{\text{i-1,j}}}{h^{2}}}$

$\omega =\Delta \tau \cdot {\frac {a}{h^{2}}}$, тогда $T_{\text{i,j+1}}=\left(1-2\cdot \omega \right)T_{\text{i,j}}+\omega \cdot \left(T_{\text{i+1,j}}+T_{\text{i-1,j}}\right)$

Конечно-разностная аппроксимация уравнения (2) имеет вид:

$T_{\text{i,0}}=T_{\text{0}}$,.

Конечно-разностная аппроксимация уравнения (3) запишется в виде:

$T_{\text{1,j+1}}=T_{\text{1,j}}-Q_{1}\cdot T_{\text{1,j}}+Q_{2}\cdot T_{\text{1,j}}^{4}+Q_{3}\cdot T_{\text{2,j}}+Q_{0}+Q$,

где $Q_{1}=G\cdot {\Biggl (}{\frac {k}{h}}+{\frac {Nu\cdot \lambda }{l_{1}}}{\Biggl )}$; $Q_{2}=G\cdot {\boldsymbol {\varepsilon }}\cdot b$; $Q_{3}=G\cdot k/h$; $Q=G{\Biggl (}{\boldsymbol {\varepsilon }}\cdot b\cdot T_{0}^{4}+{\frac {Nu\cdot \lambda }{l_{1}}}\cdot T_{0}{\Biggl )}$; $Q_{0}=\rho \cdot A\left(T\right)\cdot G$; $G=2\cdot \Delta \tau /k\cdot h$.

Конечно-разностная аппроксимация уравнения (4) имеет вид:

$T_{\text{M,j+1}}=T_{\text{M,j}}+Q_{1}\cdot T_{\text{M,j}}+Q_{2}\cdot T_{\text{M,j}}^{4}-Q_{3}\cdot T_{\text{M-1,j}}-Q$,

уравнения (4*):

$T_{\text{M,j+1}}=T_{\text{M,j}}+{\frac {2\cdot \Delta \tau }{h^{2}}}{\Biggl (}T_{\text{M-1,j}}-T_{\text{M,j}}{\Biggl )}$.

${\frac {\partial \mathrm {T} _{1}}{\partial \tau }}=a_{1}\cdot {{\partial }^{2}\mathrm {T} _{1} \over \partial {x}^{2}}$,

$0\leq x\leq l$,

$0\leq t\leq \infty$.

Для слоя 2 имеем:

${\frac {\partial \mathrm {T} _{2}}{\partial \tau }}=a_{2}\cdot {{\partial }^{2}\mathrm {T} _{2} \over \partial {x}^{2}}$,

$l<x\leq L$,

$0\leq \tau <\infty$.

Начальные условия:

$T_{1}{\Bigr |}_{\tau =0}=T_{1}^{0}$;

$T_{2}{\Bigr |}_{\tau =0}=T_{2}^{0}$.

Граничные условия на облучаемой и тыльной поверхности материала...

$T_{1}{\Bigr |}_{x=0}=T_{2}{\Bigr |}_{x=0}$,

$K_{1}{\frac {\partial T_{1}}{\partial {x}}}{\Bigr |}_{x=1}=K_{2}\cdot {\frac {\partial T_{2}}{\partial {x}}}{\Bigr |}_{x=1}$

Конечно-разностная аппроксимация уравнения (11):

$T_{1_{i,j}}=T_{2_{i,j}}$.

$T_{1_{i,j+1}}=Q_{4}\cdot T_{1_{i-1,j}}+Q_{5}\cdot T_{1_{i,j}}-Q_{9}\cdot T_{2_{i+1,j}}$

где $Q_{4}={\frac {K_{1}}{K_{2}-K_{1}}}\cdot {\frac {\Delta \tau }{h^{2}}}$;

$Q_{5}=\left(h^{2}-\Delta \tau \right)\cdot K_{2}-\left(h^{2}+\Delta \tau \right)\cdot K_{1}$;

$Q_{9}={\frac {K_{2}}{K_{2}-K_{1}}}\cdot {\frac {\Delta \tau }{h^{2}}}$.

$Tn{\Bigr |}_{\tau =0}=T_{n}^{0}$, $N=1,2\dots$,

где $N$ – количество слоёв материала.

Пусть $\tau _{1}$– промежуток между импульсами; $\tau _{0}$ – длительность импульса; $\tau _{n}=\tau _{0}+\tau _{1}$ – период следования импульсов.

Если $\tau$ – время воздействия излучения, тогда условия замены на квазинепрерывный процесс имеют вид:

$\tau _{n}\langle \langle {\sqrt {\tau _{0}\tau }}$.

$\rho \cdot A(\tau )\cdot S(Q_{0})$

$\mathbf {d} T=T_{\text{А}}-T_{\text{Б}}$